амплитуды другие (скажем, Ц1/3 и — Ц2/3), но оно лежит при более высокой энергии. Есть только одно наинизшее состояние, а не два, как можно было бы подумать, пользуясь наивной теорией закрепленных химических связей.
§ 5. Красители
Приведем еще один химический пример явления, связанного с двумя состояниями, но на этот раз на уровне крупных молекул. Касается это теории красителей. У многих красителей, а именно у большинства искусственных красителей, есть одна общая характеристика — они обладают своего рода симметрией. На фиг. 8.9 изображен ион одного из красителей — фуксина (он дает пурпурный цвет).
Фиг. 8.9. Пара базисных состояний для молекулы красителя фуксин.
В молекуле есть три кольцевые структуры, две из которых — бензольные кольца. Третья не совсем совпадает с бензольным кольцом, потому что внутри кольца в ней только две двойные связи. На рисунке показаны две в равной степени подходящие схемы, и мы догадываемся, что их энергии должны быть равны. Но имеется еще и амплитуда того, что все электроны смогут переброситься из одного состояния в другое, передвинув местоположение «незаполненного» кольца в другой конец. Когда электронов так много, то амплитуда переброса несколько ниже, чем у бензола, и различие в энергиях двух стационарных состояний не так велико. Но тем не менее все равно имеется обычная пара стационарных состояний |I> и |II>, представляющая собой сумму и разность двух базисных состояний, показанных на рисунке. Энергетический промежуток между |I>и |II> оказывается равным энергии фотона в оптической области. Если молекулу осветить, возникает очень сильное поглощение при некоторой частоте и молекула покажется ярко окрашенной. Вот почему она краситель! Другая интересная черта такой молекулы красителя — в двух изображенных базисных состояниях центры электрического заряда расположены в разных местах. В итоге молекула должна быть сильно подвержена действию внешнего электрического поля. Такой же эффект мы наблюдали в молекуле аммиака. Ясно, что его можно анализировать при помощи той же математики, если только известны числа Е0и А. Их. вообще говоря получают, накапливая опытные данные. Если проделать измерения со многими красителями, то часто можно догадаться, что произойдет с какой-то родственной молекулой красителя. Из-за сильного сдвига местоположения центра электрического заряда значение m в формуле (7.55) велико, и вещество обладает большой вероятностью поглощения света с характеристической частотой 2A/h. Значит, вещество не просто окрашено, а окрашено очень густо — малое количество вещества поглощает много света. Скорости переброса (и тем самым А) очень чувствительны ко всей структуре молекулы. Если изменить А, то изменится расщепление энергии и вместе с ним цвет красителя. Кроме того, молекулы не обязаны быть совершенно симметричными. Мы видели, что то же самое основное явление бывает и при небольших видоизменениях—даже когда имеется небольшая асимметрия. Небольшого изменения цвета можно добиваться введением в молекулы легких асимметрий. Так, другой важный краситель, малахитовая зелень, очень похож на фуксин, только у него две из имеющихся молекул водорода замещены на СН3. Цвет выходит другой, потому что А сдвинуто и скорость переброса электронов изменилась.
§ 6. Гамильтониан частицы со спином 1/2 в магнитном поле
Обратимся теперь еще к одной системе с двумя состояниями. На этот раз нашим объектом будет частица со спином 1/2. Кое-что из того, что мы намерены сказать, затрагивалось уже в предыдущих главах, но повторение поможет нам немного прояснить кое-какие темные места. Покоящийся электрон мы можем считать тоже системой с двумя состояниями. Хотя в этом параграфе мы будем толковать об «электроне», но то, что мы выясним, будет справедливо по отношению ко всякой частице со спином 1/2.
Предположим, что в качестве наших базисных состояний |1>и |2>мы выбрали состояния, в которых z-компонента спина электрона равна либо +h/2, либо -h/2. Эти состояния, конечно, те же самые состояния (+) и (-), с которыми мы встречались в прежних главах. Чтобы согласовать эти и прежние обозначения, спиновое состояние 1 у мы будем отмечать «плюсом», а спиновое состояние | 2 у — «минусом», причем «плюс» и «минус» относятся к моменту количества движения в направлении z.
Всякое мыслимое состояние |y>электрона можно описать уравнением (8.1), задав амплитуду С1того, что электрон находится в состоянии |1>, и амплитуду С2 того, что он находится в состоянии 2у. Для этого нам понадобится гамильтониан нашей системы с двумя состояниями — электрона в магнитном поле. Начнем с частного случая магнитного поля в направлении z.
Пусть вектор В имеет только z-компоненту Bz. Из определения двух базисных состояний (что их спины параллельны и антипараллельны В) мы знаем, что они уже являются стационарными состояниями — состояниями с определенной энергией в магнитном поле. Состояние |1> соответствует энергии, равной — mВz, а состояние |2> — энергии +mBz. В этом случае гамильтониан должен быть очень простым, поскольку на С1 — амплитуду оказаться в состоянии |1> С2 не влияет и наоборот:
В этом частном случае гамильтониан равен
Итак, мы знаем, какой вид имеет гамильтониан, когда магнитное поле направлено по z, и знаем еще энергии стационарных состояний.
А теперь пусть поле не направлено по z. Каков теперь гамильтониан? Как меняются матричные элементы, когда поле не направлено по z? Мы сделаем предположение, что для членов гамильтониана имеется своего рода принцип суперпозиции. Точнее, мы предположим, что если два магнитных поля налагаются одно на другое, то члены гамильтониана просто складываются: если нам известно Hijдля поля, состоящего из одной только компоненты Bz, и известно Нijдля одной только Вх, то Hij для поля с компонентами Bz, Bxполучится простым сложением. Это бесспорно верно, если рассматриваются только поля в направлении z: если удвоить Bz, то удвоятся и все Нij. Итак, давайте допустим, что Н линейно по полю В. Чтобы найти Hijдля какого угодно магнитного поля, больше ничего и не нужно.
Пусть у нас есть постоянное поле В. Мы бы могли провести нашу ось z в направлении поля и обнаружили бы два стационарных состояния с энергиями ±mB. Простой выбор другого направления осей не изменил бы физики дела. Наше описание стационарных состояний стало бы иным, но их энергии по-прежнему были бы ±mB, т. е.
Дальше все уже совсем легко. У нас есть формулы для энергий. Нам нужен гамильтониан, линейный по Вх, Вyи Bz, который даст именно такие энергии, если применить нашу общую формулу (8.3). Задача — найти гамильтониан. Прежде всего заметим, что энергия расщепляется симметрично и ее среднее значение есть нуль. Взглянув на (8.3), мы сразу же увидим, что для этого требуется
Н22=-H11.
(Заметьте, что это подтверждается тем, что нам уже известно при Вx=Вy=0; в этом случае Н11=-mBzи H22=mBz.) Если теперь приравнять энергии из (8.3) к тому, что нам известно из (8.19), то получится
(Мы использовали также тот факт, что Н21=Н*12, так что H12H21 может быть записано в виде |Н12|2.) Опять в частном случае поля в направлении z это даст
откуда | H12| в этом частном случае равно нулю, что означает, что в H12не может войти член с Вz. (Вы помните, что мы говорили о линейности всех членов по Вх, Вyи Bz.)
